Décollement-recollement du jet dans le volume de sac

La tendance que peut avoir un jet à dévier de sa trajectoire initiale pour venir se coller à une paroi solide proche est mieux connue sous le nom d’effet Coanda (Tritton, 1988). Si on ne s’attarde qu’à l’effet Coanda sur plaque plane inclinée, des études comme celles réalisés par Newman (1961) ont montré l’impact de l’angle d’inclinaison α, de la plaque par rapport au jet, sur le phénomène d’attachement et de rattachement du jet sur la paroi. Une étude plus récente, (Allery et al., 2004), s’est également attachée à étudier l’impact du nombre de Reynolds du jet, Rejet, sur la phénomène d’attachement et de rattachement sur la paroi. Il a été observé que

le paramètre qui influence ce phénomène d’attachement-rattachement est le couple (α,Re_jet) et que ce phénomène est associé à un effet d’hystérésis (Allery et al., 2004). Cela signifie qu’il existe un couple (α,Re_jet) associé au décollement du jet, et un autre couple associé à son recollement.

Notre géométrie est différente de celle utilisée par Allery et al. (2004), mais grâce à cette dernière, nous savons qu’il existe un lien entre le nombre de Reynolds du jet et le phénomène d’attachement-rattachement du jet. Dans notre cas, le paramètre α est fixé par la géométrie de l’injecteur. Le but est alors d’étudier l’évolution du paramètre Re_jet en fonction de la levée d’aiguille pour observer comment celui-ci se comporte. On défini le nombre de Reynolds du jet tel que :

Re_jet = ρliqUjetDH

μ_liq (4.4)

où U_jetest la vitesse maximale du jet en entrée de sac, juste après l’étranglement entre l’aiguille et le corps de l’injecteur. Le terme DH est le diamètre hydraulique relatif à la section de passage

du jet. Ce diamètre augmente donc linéairement avec l’augmentation de la levée d’aiguille. La vitesse du jet Ujetdécroit quant à elle lorsque la levée d’aiguille augmente, comme il avait

été vu sur la Figure 4.4. D’après les résultats numériques obtenus, on peut même montrer que la vitesse du jet peut être approximée par un loi en puissance du type :

avec un coefficient de corrélation : r2 = 0.98, où U_jet∗ = U_jet/U_B, tel que U_B soit la vitesse théorique maximale de Bernoulli (UB ≈ 450 m/s).

La Figure 4.8 montre la corrélation entre les données CFD et la loi (4.5). Ainsi, si le diamètre hydraulique augmente tandis que la vitesse du jet diminue, cela devrait laisser apparaître un point critique où l’on observe un changement dans l’évolution du nombre de Reynolds en fonction de la levée d’aiguille. À partir des données CFD, on peut alors calculer le nombre de Reynolds du jet en fonction de la levée d’aiguille.

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 0 10 20 30 40 50 60 70

Levée d'aiguille adimensionnelle [%]

V it e sse du jet adimensionelle [ % ] CFD Interpolation

Figure 4.8 Corrélation sur la vitesse du jet entre les données CFD et la loi (4.5)

La Figure 4.9 trace la fonction Re_jet = f(H_%). Sur cette figure, on constate que la fonction f atteint un maximum pour H∗=0.062. Ce qui correspond exactement à la levée d’aiguille où une séparation du jet est numériquement observée. Cela signifie qu’au début de l’injection, lorsque l’aiguille monte, le nombre de Reynolds augmente jusqu’à une valeur critique Re_c ≈ 6250 pour H∗=0.062. Là, le jet se décolle. Il ne vient se recoller à la paroi que lorsque Re_jet ≈ 5750 pour H∗=0.062. Les quatre précédentes périodes ont également été identifiées sur la Figure 4.9. La première correspond à la phase où le jet est collé à la paroi et où le nombre de Reynolds croît. Lorsque l’on atteint le nombre critique Re_c, le jet se décolle et le nombre de Reynolds

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diminue. Par la suite, la troisième période où le jet va venir recoller la paroi. Finalement, la dernière phase où tandis que l’aiguille continue de se lever, le nombre de Reynolds reste stable et la dynamique de l’écoulement dans le volume de sac également.

0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 2500 3000 3500 4000 4500 5000 5500 6000 6500

Levée d'aiguille adimensionnelle [%]

Nombre de Reynolds

1 2 3 4

Figure 4.9 Nombre de Reynolds du jet en fonction de la levée d’aiguille avec les quatre phases données à titre de référence

4.4 Conclusion

L’étude de l’écoulement pour différentes levées d’aiguille a montré dans un premier temps que les coefficients d’écoulement convergent très vite vers une valeur limite. Pour de très faibles levées, le débit de carburant est évidemment moindre qu’à pleine ouverture, mais on a montré que dans nos conditions, à partir de 6% de l’ouverture maximale, le débit injecté est le même qu’à pleine ouverture et les coefficients d’écoulement restent stables.

L’étude a également mis en évidence quatre phases caractéristiques de la dynamique de l’écou- lement. La première, pour H∗ < 0.062 où on observe un jet principal collé contre l’aiguille. Puis, pour 0.062≤ H∗< 0.16, le jet se décolle dans le volume de sac et entraine une complexi- fication de la dynamique. Par la suite, la troisième période pour 0.16≤ H∗< 0.67 où le jet se

recolle contre l’aiguille. Finalement, pour H∗ ≥ 0.67, la dynamique devient monotone dans le volume de sac puisque le profil de vitesse devient relativement homogène dans cet espace. Ce chapitre permet de conclure le second sous-objectif qui était de : Caractériser et étudier

l’écoulement en régime permanent pour différentes levées d’aiguille. Cependant, comme il

a été précisé en introduction, on observe expérimentalement des pressions oscillantes dans les injecteurs diesel. On peut légitimement se demander si cette oscillation peut exciter les structures tourbillonnaires précédemment observées et modifier la dynamique de l’écoulement.